基于超快自旋-電荷轉換的太赫茲輻射源*

蘇玉倫 尉正行 2) 程亮 齊靜波2)?

1) (電子科技大學, 電子薄膜與集成器件國家重點實驗室, 成都 611731)

2) (電子科技大學廣東電子信息工程研究院, 東莞 523808)

1 引 言

在電磁波譜中, 太赫茲(THz)頻段的電磁輻射是介于微波和紅外光波之間的電磁波, 覆蓋了固態體系許多低能量的激發態, 可以作為探測材料物性的電磁探針, 另外在成像、傳感和安全應用方面也有著巨大前景[1?3]. 而目前制約太赫茲技術發展的一個重要原因就是太赫茲源尚不完善. 傳統的寬帶太赫茲源絕大部分基于飛秒激光泵浦, 普遍商用化太赫茲脈沖源主要有非線性電光晶體(ZnTe,GaP, LiNO3和各種有機晶體等)和光導天線(基于GaAs, InGaAs等). 但是這類太赫茲源都或多或少存在帶寬不足、只能適用于特定的泵浦激光、對波長有嚴格要求等問題. 因此研發高效、超寬帶、低成本、不依賴激光波長的太赫茲脈沖源是下一代太赫茲技術的一個主要挑戰. 近年來, 超快自旋電子學的發展為太赫茲源研發開辟了一條新的道路, 可以利用超快退磁和自旋-電荷的轉換來實現太赫茲發射[4]. 這一基于物質磁學(自旋)性質的太赫茲波產生技術明顯不同于已有的基于電學、光學或光電特性的產生技術, 因此具有傳統相干太赫茲脈沖產生方法所不具備的優點. 這種太赫茲源很大范圍內不受驅動波長限制, 并且實現了超寬帶的特性. 本文首先介紹時域太赫茲發射譜技術[5], 然后著重介紹金屬磁性異質結自旋電子學太赫茲源背后的物理機理, 包括超快退磁和自旋-電荷轉換.前者主要討論超擴散自旋輸運機制, 后者討論包括逆自旋霍爾效應[6]和逆Rashba-Edelstein效應[7].文章進一步探討了該類太赫茲發射源的優化, 包括材料、厚度和結構的選擇和設計. 最后對目前的研究做出總結和展望.

2 時域太赫茲發射光譜

基于飛秒激光泵浦的寬帶太赫茲源, 由于一般其輻射的太赫茲功率或電場強度太小, 所以無法直接通過非相干光電器件直接有效探測, 而是需要依靠非線性晶體(GaP, ZnTe等)和超快泵浦(pump)-探測(probe)技術[8]來間接進行相干探測.

圖 1 透射型太赫茲時域光譜系統的光路示意圖. 主要包含分束鏡 (beam splitter)、光學斬波器 (optical chopper)、光線延遲位移臺 (varible delay)、離軸拋物鏡 (OPM)、探測晶體 (ZnTe)、分光棱鏡 (polarizing beam splitter)、光電探測器 (optical detector)和鎖相放大器(lock-in amplifier)Fig. 1. Typical experimental setup for the time-domain THz emission spectroscopy which generally includes optical elements such as beam splitter, optical chopper, optical delay stage (varible delay), parabolic mirror (OPM), detection crystal (ZnTe), polarizing beam splitter, optical detector, and lock-in amplifier.

典型的透射式時域太赫茲發射譜實驗裝置如圖1所示. 激光脈沖從激光器射出, 經過分光鏡后分成泵浦光和探測光, 泵浦光聚焦到太赫茲發射源上產生太赫茲脈沖, 因為產生的太赫茲輻射具有發散角, 所以采用鍍金的拋物鏡組進行光束校準, 最終把太赫茲輻射和探測光都聚焦到探測晶體的同一點上, 當太赫茲光聚焦到探測晶體上時, 探測晶體的二向色性比率(dichroism ratio)將發生改變,變化幅度正比于太赫茲電場的強度, 因此可以間接測量太赫茲電場. 需要注意的是, 太赫茲輻射容易被水吸收, 所以太赫茲傳輸區域需要放置在干燥或者真空環境中.

3 磁性異質結的超快退磁及太赫茲輻射機制

根據經典電磁理論, 太赫茲的發射或產生可以用基于麥克斯韋方程組推導的電場E的波動方程描述:

其中有效電荷電流密度J為

這里Jf為自由電荷密度,M為磁化強度,P為電極化強度. 從上面的波動方程可以看出, 有三種機制可以貢獻太赫茲輻射. (2)式等號右邊的第一項是隨時間變化的電荷電流Jf. 典型的例子是光導天線和電子加速器[9,10], 電子在飛秒到皮秒時間尺度上的變速運動過程可以釋放太赫茲輻射. (2)式等號右邊第二項表示與磁化有關的太赫茲發射, 例如超快退磁 (?M/?t) 造成的太赫茲發射[11]. (2)式等號右邊的第三項為極化變化引起的太赫茲發射, 常見的光學整流屬于這一類, 它解釋了非線性光學晶體的太赫茲發射[12].

本文主要討論金屬磁性異質結復合納米薄膜中的太赫茲發射. 其中, 激光誘導的超快退磁效應起了關鍵性作用. 該效應可以用Battiato等[13]提出的超擴散自旋傳輸 (superdiffusive spin transport)模型來很好地解釋, 核心為垂直于異質結界面方向上產生了超快自旋流 (ultrafast spin current). 實驗上為了探測這種超快自旋流, 利用不同量子效應來實現自旋-電荷轉換, 該轉換產生了方程(1)和(2)中的?Jf/?t這一項, 最終導致了相干寬帶太赫茲輻射.

3.1 磁性異質結中的超快退磁效應

飛秒激光在磁性材料上引起的超快退磁現象自從發現以來就受到了眾多研究者的極大關注[14?18],其中背后的物理機制到目前為止還未完全澄清. 很多微觀理論都是基于超快自旋翻轉散射過程(spinflip scattering), 包含了 Elliott-Yafet電子-聲子自旋翻轉散射[19,20]、電子-磁振子自旋翻轉散射[21]、庫侖交換自旋翻轉散射[21]、以及相對論電磁輻射誘導的自旋翻轉散射[22]. 這些機制都跟飛秒激光在磁性材料內的直接吸收有關系. 然而對于磁性異質結或復合磁性薄膜來說, 研究發現另外一種微觀機制對超快退磁起到了重要的作用, 即超擴散自旋輸運[13]. 該機制也從理論上闡明了飛秒激光可以實現超快自旋流的激發與注入過程. 下面對該理論模型做介紹.

在超擴散自旋輸運模型中, 當飛秒激光入射到磁性異質結中(如圖2中Ni/Al), 在3d過渡鐵磁金屬薄膜內, 光吸收一般會導致電子從d帶(d bands)到費米面上類sp帶(sp-like bands)的激發. 因而在d帶(或價帶)上產生空穴, 整個體系處于非平衡態. 由于類sp帶中的電子遷移率遠遠大于d帶電子的, 這樣可以認為d帶電子/空穴為準靜態的,在超快動力學考慮中只聚焦于類sp帶的電子輸運就行了. 另外, 由于光子攜帶的線性動量很小, 可以認為被激發的電子在第一次散射之前的運動是各向同性的(圖2(b)). 在整個輸運過程中, 忽略了界面處的反射和外場效應, 電子的運動速度主要由電子能量和材料的性質決定. 在電子的輸運過程中會發生散射, 其中和聲子或晶格雜質發生的碰撞是完全彈性碰撞, 電子本身不損失能量. 而電子和電子之間發生的散射則是非彈性碰撞, 這個過程中電子損失能量并激發出更多自旋方向隨機的電子. 在鐵磁薄膜層內磁場作用下, 激發的自旋向上(majority spin)和自旋向下 (minority spin)電子壽命和運動速度都不相同. 比如激光激發的sp帶電子具有很高的帶速度. 不同自旋電子具有不同能量依賴的壽命和自旋動力學構成了有效的超快自旋流. 由于不同自旋方向的電子其壽命不一樣, 傳輸過程中某一自旋方向(majority spin)長壽命的電子被散射的概率小, 最終會有相當一部分注入到非鐵磁層中, 并產生較強的自旋極化電流. 同時, 相反方向的自旋(minority spin)電子壽命更短, 絕大多數都會在產生之后就被迅速俘獲在鐵磁層中. 我們知道, 材料中的自旋角動量是守恒的, 當某一自旋方向的電子大量擴散到外部時, 鐵磁層材料就會發生較強的退磁化過程. 上述的物理過程, Battiato等[13,23]最后給出了具體的求解非平衡態電子的動力學方程:

式中,n為總的非平衡態電子密度,τ為電子壽命,為通量算符,為單位算符,為電子源算符,Sext為外部有源項. 該方程能進行數值求解.

圖 2 磁性異質結 Ni/Al中, 激光誘導的飛秒尺度的電子超擴散過程示意圖[13] (a)電子在發生第一次散射前, 沿直線運動, S0是電子原來位置, S是電子直線運動后位置;(b)電子在z0處被激發, 發射方向的概率是各項同性的Fig. 2. Schematic of femtosecond laser-induced superdiffusion process[13]: (a) The electron moves along a straight line before first scattering, S0 is the original position of the electron, and S is the position after the straight line movement;(b) the electron is excited at z0, and the probability of the emitting direction is isotropic.

值得指出的是, 這里飛秒尺度內(百飛秒量級)的超擴散輸運過程跟標準的布朗運動(Brownian motion)和彈道輸運 (ballistic transport)是有很大區別的. 在布朗運動決定的擴散過程中, 粒子位移分布σ2隨時間是線性增長的:σ2∝τγ(γ=1) ;在彈道輸運過程中有σ2∝τγ(γ=2) . 然而超擴散過程中,γ(>1) 是一個時間的函數γ(t) , 表征了電子受激發后, 其運動逐漸從開始短時間尺度內滿足彈道輸運 (γ=2) , 過渡到長時間尺度內滿足標準的輸運過程 (γ=1) .

超擴散自旋輸運機制不僅非常好地解釋了在時間分辨的X射線磁二項色性(XMCD)實驗中觀察到超快退磁強度[13], 而且也為理解磁性金屬和磁性絕緣體中退磁效應的巨大差距提供了依據[23].然而直接探測擴散到非鐵磁層中具有自旋極化屬性的超快電子(時間尺度約為100 fs)是非常困難的. 因此, Kampfrath 等[4]在 2013 年首次提出可以利用非磁性重金屬中的強自旋軌道耦合, 將超快自旋流轉換為超快電荷流, 進而產生相應的太赫茲輻射, 來間接探測超快自旋流. 自旋-電荷轉換具體的可以由不同的量子效應來實現. 下面對它們進行比較詳細的闡述.

3.2 自旋-電荷相互轉化

3.2.1 自旋霍爾效應和逆自旋霍爾效應

電子同時具有電荷和自旋屬性. 對于自旋而言, 電子有兩種量子化狀態: 自旋向上或向下. 隨著自旋電子學的研究深入, 人們對自旋霍爾效應(spin Hall effect, SHE)產生了很大的興趣. 自旋霍爾效應是指在外加電場中, 由于材料中存在的與自旋方向相關的相互作用, 自旋向上和向下的電子受到相反的等效作用力, 從而獲得相反的橫向速度, 從而產生橫向的自旋流, 如圖 3所示. 其微觀機制可分為兩類[24], 一類被稱為本征自旋霍爾效應(intrinsic SHE), 另一類與雜質造成散射有關,被稱為非本征自旋霍爾效應(extrinsic SHE). 本征SHE一般發生在具有較強自旋-軌道耦合的材料中, 存在貝利相位(Berry phase)相關的響應.而貝利曲率可以被當作方向與電子自旋相關的磁場, 導致自旋向上和向下的電子受到相反的等效洛倫茲力, 從而產生自旋流. 而在非本征 SHE中, 存在依賴于電子自旋方向的雜質散射過程, 從而造成了不同自旋電子的運動分離. 在典型的器件中, 由于自旋流的存在, 將會造成樣品兩側的自旋的不平衡, 在橫向開路的條件下, 橫向的自旋流在到達邊界處會衰減, 最終形成穩定的自旋極化的積累.

圖 3 在自旋霍爾效應中, 運動磁矩的非對稱散射會在垂直于電流的方向上引起自旋不平衡Fig. 3. In the spin Hall effect, asymmetric scattering of the moving spin (magnetic) moment causes spin imbalance in the direction perpendicular to the current.

基于相同的原因, 與SHE相反的物理過程也可以實現, 從而將自旋轉化成電流, 該過程也被稱為逆自旋霍爾效應 (inverse spin Hall effect, SHE).SHE和ISHE可以通過如下的公式定量描述[24,25]:

其中,gSH,Jc和Js分別代表材料的自旋霍爾角、電荷流和自旋流. 這種自旋-電荷轉換既可以發生在具有光學各向異性的同一半導體中[26], 也可以發生在半導體與具有強自旋-軌道耦合的金屬(如Pt[27,28])所組成的異質結中. 在圓偏振光激發下,半導體中可以產生基于光學選擇定則的自旋流, 它們位于半導體表面, 而半導體中的ISHE可以將該自旋流轉換為電荷流, 并由電學測量所測得[29]. 在第二種情況下, 由于強自旋-軌道耦合金屬材料中自旋霍爾角γSH的值十分巨大, 從而人們可以利用它作為對純自旋電流敏感的非磁性電極, 能夠比直接在半導體中測量的自旋電流提供更大的信號[30?32].

穩態的電荷流可以用電學方法測量, 但飛秒或皮秒尺度的超快電流, 電學方法就無能為力了, 所以借助太赫茲發射譜與光電探測結合的方法就被提出來[11,23]. 也就是從物理上考慮, 方程(1)和(2)中的Jf(t) 隨時間的變化產生太赫茲輻射, 并可以利用第2節中介紹的時域太赫茲發射譜技術探測到這種輻射. 其為相干的超寬帶太赫茲輻射(帶寬接近 30 THz)[4,33], 自從被報道后, 全世界不同研究組2016年開始也陸續開展相關方面的工作[34?36].

3.2.2 Rashba-Edelstein 效應和逆 Rashba-Edelstein效應

除了上文提到的SHE外, 利用Rashba-Edelstein效應(REE)也可以在反演對稱性被破壞的界面上實現電荷-自旋的轉換[37?39]. REE也是一種基于自旋-軌道耦合 (spin-orbit coupling, SOC)的效應, 它存在于材料表面或界面量子阱中的二維電子氣體 (two dimensional electron gas, 2DEG)上[40?42]. 一般認為, 重金屬元素具有更強的SOC作用,如 Bi, Pb, W 等. 這種相互作用導致了如圖 4(a), (b)所示的能量色散曲線和費米面, 以及自旋-動量鎖定特性. 其基本物理過程可以理解為: 在外加電場的作用下費米面發生偏移, 動量朝向某一方向的電子分布更多, 由于自旋-動量鎖定, 其攜帶的特定自旋的分布也會更多, 從而產生自旋極化. 這與SHE是體材料中的電流引起的自旋流有所不同, REE是在界面或表面上發生的由電流產生自旋極化, 進而可以產生自旋流. 迄今為止, 在BiAg(111)合金表面覆蓋的Ag(111)薄膜中發現了最大的Rashba系數, 不僅如此, 在許多 Bi與非磁性材料 (如 Ag, Cu,Si[38,43,44])的界面上也可以觀察到非常大的Rashba系數.

圖 4 Rashba效應對應的能帶結構及IREE的實驗原理[45] (a)典型的Rashba二維電子氣自旋劈裂色散曲線; (b)典型的費米輪廓, 電子流(沿流動方向的費米等高線偏移)導致非零的自旋密度, 相反, 自旋注入產生的非零自旋密度誘導了電子流(IREE);(c)共振下的NiFe/Ag/Bi樣品結構Js為直流自旋電流, Ic為IREE導致的電荷流Fig. 4. Schematic of Rashba bands and the experimental setup for confirming the IREE[45]: (a) Typical Rashba spin splitting bands;(b) typical Fermi surface contour, where the electron flow (a Fermi contour offset along the flowing direction) results in a non-zero spin density. In contrast, the non-zero spin density generated by the spin injection induces an electron flow (IREE); (c) NiFe/Ag/Bi sample structure under resonance. Js is the DC spin current, and Ic is the charge current arising from the IREE.

與ISHE類似, REE也存在相應的逆效應, 被稱為逆Rashba-Edelstein效應(inverse Rashba-Edelstein effect, IREE). 在 IREE 中, 電流密度與自旋流密度的關系是[45,46]:

其 中,Jc是 單 位 為 A/m 的 電 荷 流 密 度 ,Js是 以A/m2為單位的表面注入的自旋流密度.λIREE是IREE系數并滿足λIREE=αRτs/? =νFτs, 其中αR被稱為Rashba系數,τs為電子非平衡分布的弛豫時間,νF為費米速度. 可以看出, IREE 系數與 Rashba系數有不同的量綱(長度和速度), 它們之間通過弛豫時間聯系了起來. 通過IREE的自旋-電荷電流轉化可能發生在非磁性材料的界面, 比如Ag/Bi,LaAlO3/SrTiO3[47?49]. 因此, IREE 為非鐵磁體自旋電子學奠定了基礎, 并為基于自旋電流產生和檢測的自旋電子器件發展開辟了新道路. 為了解釋2DEG界面上電荷電流和非零自旋密度的關系, Rojas-Sanchez等[45]在鐵磁NiFe層利用鐵磁共振通過實現自旋泵浦, 將自旋流注入Ag, 并通過其進入到Ag/Bi的Rashba界面中, 檢測到了電荷流的產生. Zhang等[43]對Ag/Bi和Ag/Sb界面也進行了自旋泵浦和逆Rashba-Edelstein效應的實驗, 進一步證實了IREE可在Ag/Bi和Ag/Sb的界面中起作用.

因此, 原則上我們也可以利用IREE機制探測金屬磁性異質結中超快退磁效應關聯的超快自旋流, 測量的物理量為時域內的太赫茲發射譜. 但是與前面ISHE最大的區別在于由IREE導致的自旋-電荷轉換只發生在二維的Rashba界面. 2018年Jungfleisch等[50]與Zhou等[51]分別報道了基于該機制的寬帶太赫茲輻射結果. 而且, 研究表明由IREE和ISHE產生的太赫茲輻射可以相互疊加[51].因此, 可以在同一輻射源中可以使用兩種機制進一步提高發射效率, 這也是實現超快自旋-電荷太赫茲源應用的一個新方案.

3.3 金屬磁性異質結中的太赫茲輻射過程總結

圖 5 超快激光脈沖激勵下通過 (a) ISHE在金屬磁性異質結鐵磁(FM)/非磁性(NM)納米復合薄膜, 或 (b) IREE在金屬磁性異質結FM/NM1/NM2納米復合薄膜上實現太赫茲發射的示意圖[51]. H為外加磁場, 磁化方向與x軸平行, Js是飛秒激光注入鐵磁層所產生的縱向自旋流, 注入到非鐵磁層(或界面)后通過ISHE(或IREE)轉換成橫向電荷電流Jc, 進而產生太赫茲輻射Fig. 5. Schematic of coherent broadband THz wave emission via (a) ISHE on metallic magnetic heterostructure Ferromagnetic(FM)/Non-magnetic(NM), or (b) IREE on metallic magnetic heterostructure FM/NM1/NM2 under excitation of the femtosecond laser pulse[51]. H is the external magnetic field, and the magnetization direction is parallel to the x-axis. Js is the longitudinal spin current along z generated by the femtosecond laser. After being injected into the NM layer (or Rashba interface), it is converted into a lateral charge current Jc by ISHE (or IREE), and finally produces terahertz radiation.

圖 6 在不同波長 (800 nm 和 1550 nm)及泵浦功率 (1 mW 和 7 mW) 下的太赫茲發射波形圖以及頻譜圖[54]Fig. 6. Time-domain and frequency-domain THz signals for different wavelengths (800 nm and 1550 nm) and different pump powers(1 mW and 7 mW)[54].

從上述討論可知, 金屬磁性異質結中的超快退磁現象與太赫茲輻射通過超快自旋流可以緊密關聯. 其背后的微觀物理機制來源于超擴散自旋輸運. 所以, 在這類體系中基于超快自旋-電荷轉換的太赫茲發射可概括為以下4個物理過程: 激發、注入、轉換和發射 (見圖 5). 1) 光學激發過程: 飛秒激光激發合適厚度的鐵磁層(FM)中雜化劈裂能帶結構上的電子. 這些電子被自旋極化[52], 并在運動過程中攜帶這一自旋極化, 從而形成有效的自旋流脈沖. 但是對于自旋向上和自旋向下的電子, 兩者的弛豫時間不同, 自旋向下的電子會在幾十個飛秒內回到準平衡狀態; 而自旋向上的電子仍會處于較高能量的非平衡態. 2)自旋流注入: 被激發的自旋電子從鐵磁層擴散到非鐵磁層(NM), 相當于形成了從鐵磁層到非鐵磁層的自旋流. 3)自旋-電荷轉換: 注入到非鐵磁層中的自旋流在自旋-電荷轉換的機制下(ISHE或IREE)由內稟橫向電場[53]轉換成面內電流. 注意, 這里的Rashba界面一般為兩個非鐵磁(NM1和NM2)薄膜組成的界面, 或某非鐵磁材料的表面. 4)太赫茲發射: 面內的電流持續時間在百飛秒量級, 因此發射的電磁波在太赫茲頻段. 顯然, 金屬磁性異質結通過飛秒激光泵浦并利用超快自旋-電荷轉換效應, 可以作為很好的超寬帶太赫茲源. 這種源我們目前通常稱它們為自旋電子學太赫茲源.

另外, 由于金屬薄膜在近紅外和中紅外附近吸收變化不大, 因此這種太赫茲源對波長依賴較小[54,55].如圖6所示, 在800 nm和 1550 nm的泵浦激發條件下, 太赫茲波形基本接近重合. 要做到高強度或高效的太赫茲源, 還需要對磁性異質結做各種優化, 主要涉及材料選擇、厚度控制和結構設計這三方面, 后面將對這些內容進行相關的討論.

值得指出的是, 超快自旋-電荷轉換過程發生飛秒激光激發后的百飛秒時間尺度內, 這與平衡態電輸運發生的過程有非常大的不同. 前者可以發生在非平衡態激發電子從遠離費米面弛豫到費米面的整個動態過程中, 而后者只發生在費米面附近.所以精確的計算, 得要考慮磁性異質結中時間依賴的電子態, 這在目前第一性原理計算中很難實現.由此, 通過測量太赫茲信號而反推得到的自旋霍爾系數或霍爾角與電輸運測量中得到的結果有差異也是可以理解的.

4 自旋電子學太赫茲源的優化

4.1 異質結薄膜材料的選擇

依照前文所述, 這種新的自旋電子學太赫茲輻射源依賴自旋-電荷轉換, 包含了ISHE和IREE兩種機制. 因此, 在制作高效輻射源的時候, 要根據這兩種機制的特性來選擇合適的材料.

在以ISHE為基礎的太赫茲發射器中, 鐵磁層比較常見的材料主要有Fe, Co, Ni及其二元合金[33,56].之前的工作表明, Pt或W是制備非鐵磁材料[57]的最佳選擇, 如圖7所示. 在這些FM/NM異質結中, Fe/Pt, W/Pt異質結是幾種性能相對優良的組合. 在對合金磁性材料的研究中, Seifert等[58]系統地比較了含有復雜磁性化合物的薄膜異質結構的性能. 他們分別以Pt為非鐵磁材料, CoFeB,DyCo5, Gd24Fe76, Fe3O4為鐵磁材料進行了實驗.他們的工作表明, 在這些材料中, CoFeB/Pt具有最佳的性能, 如圖8所示. 他們引入了一個品質因數(FOM)來比較流過X/Pt雙層膜(X為不同FM材料)的自旋電流和CoFeB /Pt參考樣品的自旋電流, 公式為

∥Sj∥是太赫茲信號的最大值,Cj是與自旋無關的參量 (j=X, ref).A是泵浦能量在厚度為d的薄膜中吸收系數,n1和n2分別是空氣和襯底的折射率,Z0= 377 ?,σ是太赫茲頻率下的電導率. 參考量是采用CoFeB/Pt的測量數據. 從而可以直觀地比較相鄰層不同磁性材料自旋流的注入效率, 進而篩選出注入效率最高的磁性材料, 這種評估方法可以推廣至所有涉及超快自旋流注入的研究.

此外, 一些研究小組還嘗試了其他材料. Cramer等[59]在較寬的 Ir濃度范圍內 (0.05 ≤x≤ 0.70)測量了釔鐵石榴石上Cu1–xIrx薄膜的ISHE, Bratschitsch 等[60]測量了 TbxFe1–x/Pt (0

圖 7 不同非鐵磁材料中測得的太赫茲發射強度與ISHE電導率的比較[57]Fig. 7. Comparison between the measured THz amplitude and the ISHE conductivity for different NM materials[57].

圖 8 不同磁異質結的太赫茲發射信號強度比較[58]Fig. 8. Comparison of the emitted THz signals of different magnetic heterostructures[58].

除了材料本身的特性外, 不同的生長工藝也會影響工作特性. Sasaki等[62,63]研究了不同退火溫度下Ta/CoFeB/MgO薄膜中的激光誘導太赫茲輻射. 其結果表明, 在CoFeB層的厚度約為1.0 nm,經過300 ℃退火后, 太赫茲發射強度達到最優值,如圖9所示. 他們認為退火后CoFeB的結晶化增加了CoFeB層中自旋多子的平均自由程, 從而導致了太赫茲發射強度的變化. Gao等[64]將退火效應增強太赫茲發射作用推廣至W/CoFeB體系中,實現了比退火之前高出3倍的太赫茲發射強度. 荷蘭Li小組[65]通過研究減小界面的粗糙度和界面混雜, 從而使得自旋流在界面的注入以及轉換效率都得以提升, 最終實現太赫茲發射強度的增強.

圖 9 CoFeB在不同退火溫度下產生太赫茲信號峰[62]Fig. 9. Peak THz signals for CoFeB annealed at different temperatures[62].

基于IREE的太赫茲輻射是另外一種不同于ISHE的機制. 最近的研究表明[50,51], 使用Ag/Bi雙層作為自旋-電荷轉換材料, 在飛秒自旋脈激發下, 可以在Ag和Bi兩個非磁性材料之間的Rashba界面產生超快光電流, 進而輻射太赫茲脈沖. 此外還發現, 在Rashba界面的太赫茲場振幅可以通過光的螺旋度(helicity)來控制, 雖然相關的物理機制還不清楚. 之后, 該研究組嘗試使用Ag/Sb雙層, 發現在Rashba界面上也可以實現自旋電荷電流的轉換[43]. 因此, 這種雙層材料的界面也可以作為一種通過IREE產生寬帶太赫茲輻射的新材料.Zhou等利用 Fe/Ag/Bi[51]異質結作為太赫茲輻射的發射源, 飛秒激光激發Fe產生超快自旋流, 然后擴散到Ag/Bi界面處, 通過IREE實現自旋-電荷轉換, 進而產生帶寬達約5 THz的太赫茲輻射.這個發現給我們提供了通過界面態實現太赫茲發射的新思路. 同時他們的實驗還證明了由ISHE和IREE產生的太赫茲輻射可以進行疊加, 因此如何選取合適的材料構造復合型太赫茲發射器可以成為一個新的研究方向.

上面介紹的都是傳統的非鐵磁材料, 而隨著對拓撲材料的研究深入, 研究者發現拓撲材料中強自旋-軌道耦合會導致拓撲表面態[66], 這無疑給我們設計自旋-電荷太赫茲發射源提供了新的材料選擇.新加坡Yang和Chia聯合團隊[34]就利用Bi2Se3/Co異質結實現了太赫茲波發射. 對于這種新型量子材料, Bi2Se3的層數不同, 產生太赫茲的強度也隨之發生變化. 之后他們團隊繼續深入這項工作,又實現了二維材料MoS2和鐵磁層結合形成的異質結的太赫茲發射[67], 為超快自旋-電荷太赫茲源的集成化提供了一個很好的方向. 除了上述的拓撲絕緣體和二維半導體外, 拓撲半金屬材料應該會是更好的選擇, 因為在其體材料內已經發現了高強度的手性太赫茲發射[68].

4.2 薄膜厚度控制

許多研究發現, FM/NM異質結中, 可以通過改變各層的厚度來改變出射的太赫茲強度[33,35]. 例如在Fe/Pt中, 有文章指出Pt的厚度約為3 nm比較合適, Fe 的厚度約為 0.6 nm 比較合適[35]; 也有文章認為Pt的厚度約為3 nm比較合適, Fe的厚度約為2 nm比較合適[69]. 這些結論都是基于實驗得出的. Seifert等[33]首先通過分析NM層中自旋電流的輸運建立了理論模型. 他們給出了太赫茲電場強度和厚度的定量描述:

其中d是薄膜厚度,e是基元電荷. 根據這一廣義歐姆定律, 發射場E(ω) 等于總電荷電流乘以一個量化電流轉化為電磁輻射效率的阻抗?Z(ω),

式中,Aunit是單位電流源的電磁輻射,n1=1 和n2=1.98分別是空氣和熔融石英的折射率,Z0= 377 ?是真空電阻. 電導率σ(z) 對厚度dNM的積分表示非磁性層的電導. 如圖10所示, 該模型與實驗結果吻合較好.

然而有研究指出, 雖然該模型很好地解釋了隨著薄膜厚度變大太赫茲強度下降的原因, 但所得到的數值與實驗數據仍有偏差. 根據他們的實驗數據, 在優化薄膜樣品的太赫茲發射時, 有兩個因素非常重要: 1)薄膜厚度對磁性性質影響較大, 從而影響自旋極化電流; 2)當NM層厚度超過自旋擴散長度時, 瞬態電荷電流只存在于NM層[35]. Torosyan等[69]改進了該模型, 描述了太赫茲發射信號與各層厚度的關系:

其中nair,nMgO和Z0分別是太赫茲頻率下的空氣折射率、MgO折射率和真空阻抗,d0為臨界厚度,lPol為特征常量.

圖 10 太赫茲信號幅度與金屬疊層厚度 d 的關系 [33], 實線是擬合結果Fig. 10. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic heterostructure[33]. The solid line is a numerical fit.

該模型綜合了金屬層的光吸收、熱載流子的產生、鐵磁層的擴散和分流效應、非鐵磁層的自旋積累和太赫茲吸收[69], 其結果如圖11所示.

同年, Zhou等[51]也詳細研究了太赫茲發射中的厚度依賴問題, 他們首先通過傳輸矩陣理論進行詳細的數值計算, 然后給出了兩個擬合公式. 第一個是在Pt/Co異質結中Pt厚度依賴公式:

式中,σPt和σCo分別是 Pt 和 Co 的電導率,是自旋擴散長度. 右邊的第一項描述了歐姆定律中的分流效應(shuntting effect), 第二項代表了Pt的自旋擴散過程, 第三項描述了由法布里-佩羅(Fabry-Pérot)干涉效應引起的泵浦激光強度的指數衰減. 其擬合如圖12(a)所示.

圖 11 太赫茲信號幅度與金屬疊層厚度d的關系[69]Fig. 11. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic heterostructure[69].

第二個是在Pt/Co異質結中Co厚度依賴公式:

其中, 第二項描述了自旋電流的Co厚度依賴關系,第三項描述了由法布里-珀羅(Fabry-Pérot)干涉效應引起的泵浦激光強度的指數衰減, 其擬合如圖12(b)所示. 而且與圖12(a)中Pt厚度相關信號相比, 圖12(b)中太赫茲信號在1.5 nm之下增長速率要大很多. 這是由于Co的自旋存在自旋取向轉變 (spin reorientation transition, SRT), 由于Co/Pt界面的垂直磁各向異性, 隨著Co厚度增大,易磁化軸逐漸從面外方向向面內方向轉變,SRT 臨界厚度約為 2 nm. 比較 (10)式、(11)式、(12)式可以看出, 對于FM/NM異質結太赫茲發射的厚度依賴問題, 主要考慮到飛秒激光在金屬層的吸收, 也就是說自旋流的激發會有一個效率問題. 之后要考慮自旋流的注入以及分流問題, 這里很重要的一個參數就是自旋擴散長度; 對于不同材料而言, 從以上公式都可以看出, 薄膜厚度應該小于自旋擴散長度. 最后考慮太赫茲在金屬層傳播的衰減情況. 當然在考慮太赫茲輻射和金屬層厚度依賴問題時, 必須要提到一個法布里-佩羅(Fabry-Pérot)諧振腔效應[33]. 當腔長遠小于實驗中出現的波長時, 腔內的反射回波會增強太赫茲發射強度. 隨著腔長的減小, 太赫茲發射強度變強; 但是一旦腔長小于臨界長度, 腔表面的反射損耗會遠大于金屬層吸收, 造成太赫茲發射強度的急劇減小,這與實驗結果是一致的. 值得提出的是, 對于鐵磁薄膜厚度很小的情況下, 還需要考慮鐵磁長程有序相和面內易軸的建立情況, 上述(11)式擬合與實驗數據誤差就是來自于此.

圖 12 太赫茲信號幅度與金屬層厚度 d 的關系[51] (a) Pt厚度與太赫茲發射強度?V的關系, 點為實驗數據, 線是基于(11)式擬合; (b) Co層厚度與太赫茲發射強度?V的關系, 點為實驗數據, 線是基于(12)式擬合, 垂直實線表示自旋取向轉變的臨界厚度約為2 nm, 插圖是以對振幅取對數作為厚度dCo的函數Fig. 12. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic layer[51]. (a) Pt thickness dependence of ?V.The dots represent the experimental data, and the solid curves represent the fitting based on Eq. (11). (b) Amplitude ?V as a function of Co-thickness. The dots represent the experimental data, and the solid curves represent the fitting based on Eq. (12). The vertical solid line at 2 nm denotes the critical thickness for spin reorientation transition.The inset shows the amplitude as a function of dCo in logarithm scale.

然而, 這些模型對自旋輸運的分析仍然不完美. Qiu等[70]報道了幾項關于自旋輸運的工作. 他們在模型中定義了描述界面自旋損失系數描述了界面上自旋流的注入效率. 其公式為

其中,η(dNM) 為自旋注入效率,AFM(dNM) 是泵浦能量吸收率,γNM是NM的自旋霍爾角. 結果如圖13所示. 從上述模型可以看出, 太赫茲發射強度和薄膜厚度的關系比較復雜, 不僅要考慮到超自旋輸運, 也要注意界面效應的影響. 自旋流在界面處的損耗在設計高效自旋太赫茲器件時不能被忽略.

圖 13 紅色方塊表示太赫茲振幅與Pt層厚度之間關系的實驗數據[70]. 實線是根據(13)式的實驗結果的擬合, 其中考慮了界面自旋損失. 作為比較, 虛線是在不考慮界面自旋損失的情況下獲得的擬合結果Fig. 13. The red squares denote the experimental THz amplitude as a function of the Pt-layer thickness[70]. The solid curve is a fit to the experimental data according to Eq. (13),which takes into account the interfacial spin loss. As a comparison, the dotted curve is obtained without taking into account the interfacial spin loss.

4.3 薄膜結構設計

太赫茲脈沖的發射除了與材料和層厚有關外,還與所構造的結構有關. 常見的異質結結構是由FM/NM異質結構成, 但這種結構仍然存在可優化的空間. 如圖14所示, 以NM/FM/NM三層膜結構為基礎的太赫茲發射器, 其中左右兩層NM材料的自旋霍爾角符號相反[33,71]. 在飛秒激光激發下,自旋流可以從前后兩個方向分別注入到兩層NM材料中, 因此注入到這兩層材料的自旋流方向相反, 但是由于他們的自旋霍爾角符號相反, 最終產生的超快電流方向相同, 產生的太赫茲輻射相干增強, 從而增強了器件的效率.

圖 14 法布里-珀羅薄膜腔的示意圖[33], 該腔增強了入射泵浦和發射的太赫茲輻射. 三層發射器的示意圖, 該發射器以近似相等的效率將后向和前向自旋電流js轉換為單向充電電流jcFig. 14. Schematic of the thin-film Fabry-Pérot cavity that enhances both the incident pump and emitted terahertz radiation[33].Schematic of the trilayer emitter that converts the backward- and forward-flowing spin current js into a unidirectional charge current jc with approximately equal efficiency.

圖 15 (a) 由多層磁性材料制成的太赫茲發射器示意圖[35]; (b) 多層結構 [Pt(2 nm)/ Fe(1 nm)/ MgO(2 nm)]n 上的時域太赫茲信號 (n = 1, 3, 5, 7)[35]Fig. 15. (a) Schematic of a THz emitter made of magnetic multilayers[35]; (b) the time-domain THz signals on multilayer structure[Pt(2 nm)/Fe(1 nm)/ MgO(2 nm)]n (n = 1, 3, 5, 7)[35].

圖 16 圖案化的磁性異質結構的示意圖[35] (a)平行于磁場; (b)垂直于磁場; (c)圖案化的 Fe/Pt樣品的照片 (頂視圖);(d), (e)在不同方向上的時域和頻域太赫茲信號, 磁場H在實驗室坐標系中沿+x方向固定. 在(c)中定義了表征圖案化的異質結構的旋轉的取向角q. (d)和(e)中的黑色箭頭表示角度q從0°增大到90°Fig. 16. Schematic of a patterned magnetic heterostructure with the stripes[35]: (a) parallel and (b) perpendicular to the magnetic field; (c) top view of the patterned Fe/Pt sample; (d) and (e) the time-domain and frequency-domain THz signals at different stripe orientations, respectively. The magnetic field H is fixed along +x direction in the laboratory coordinate system. The orientation angle q characterizing the rotation of patterned heterostructure is defined in (c). The black arrows in (d) and (e) represent the angle q increasing from 0° to 90°.

圖 17 (a)單重復自旋電子太赫茲發射器的示意圖[74]; (b)金屬電介質光子晶體型(photonic-crystal-like)自旋電子太赫茲發射器的示意圖[74]Fig. 17. (a) Schematic of single-repeat spintronic THz emitter[74]; (b) schematic of the metal-dielectric photonic-crystal-like spintronic THz emitter[74].

此外, 基于太赫茲信號疊加的思想, 又有兩種結構被提出. 一是[NM/FM/MgO]n的結構, 如圖15所示. MgO層是絕緣的, 因此每個自旋電流都流入相鄰的NM層, 并轉換成橫向電荷電流, 形成太赫茲信號, 而來源于不同層的太赫茲信號在傳播過程中相互疊加, 從而加強了總體太赫茲發射強度. 然而, 考慮到激光穿過各層的衰減, 并器件的層數不能無限制地增加. Yang 等[35]報道了 [Pt(2 nm)/Fe(1 nm)/MgO(2 nm)]n結構, 當n= 3 時, 信號達到最強. 他們首次設計了一個作為太赫茲發射器的多層結構.

另一種結構是將異質結構制成類似于超材料的特定圖樣[35,72,73], 通過旋轉施加的電場, 可控制過渡充電電流的方向與條帶平行或垂直, 如圖16(a)所示. 這種結構表明, 由有圖案的磁異質結構構成的太赫茲發射器可以方便地控制發射的太赫茲波的強度、偏振、帶寬和中心頻譜. 因此, 這些發現可能有助于進一步研究基于Fe/Pt或其他類似異質結構的更復雜圖案太赫茲發射器.

最近, Feng等[74]研究了介電層/NM1/FM/NM2的結構單元, 并重復該單元, 形成了[介電層/NM1/FM/NM2]n的多重結構, 以及其太赫茲發射過程, 如圖17所示. 介電層可以有效地抑制激光的反射和透射, 從而增加其在金屬薄膜中的吸收率, 有效地提升器件的太赫茲發射效率. Herapath等[55]也報道了類似的結果. 此外, 德國Preu團隊[75]將天線和自旋太赫茲源進行耦合, 使得出射強度增至原來的兩倍多.

5 總結與展望

本文介紹了基于超快自旋-電荷轉換的自旋電子學太赫茲發射源現狀. 通過金屬磁性異質結中的超快退磁效應可以實現飛秒激光誘導的自旋流的產生和注入, 接著利用逆自旋霍爾效應或逆Rashba效應進行超快自旋流與電荷流的轉換, 通過時域太赫茲發射光譜可以觀測到這種超快電荷流產生的相干超寬譜太赫茲輻射. 此外對于此類太赫茲源的優化, 我們基于“材料、厚度、結構”三個方面進行了相關討論. 上述討論也涉及了一些太赫茲調控的內容, 關于其中的核心問題-偏振調控研究, 近期已有很多優秀的結果報道[76?78], 本文這里不做具體展開. 因為本文主要從機理角度闡述, 其他內容可以參見本專題的相關綜述文章. 在接下來的工作中, 我們可以更加深入地探索自旋輸運和注入效應, 特別是新材料和新結構對自旋電子學太赫茲源調控和效率增強方面還有很多問題需要解決或提升. 同時, 我們還可以利用時域太赫茲發射譜來研究各種磁性或非磁性體系內部的超快自旋動力學過程, 目前這一方向也是物理學、材料學和自旋電子學器件研究的熱點之一.